У Вступі міститься стисла характеристика напрямку обраного дослідження, визначено місце дослідження серед інших. Обґрунтована актуальність, мета та основні завдання дослідження, показані наукова новизна i наукова цінність одержаних результатів, коротко сформульовані головні висновки роботи.

Перший розділ носить оглядовий характер. У розділі докладно розглядаються особливості електронної та зонної структури ВТНП залежно від рівня допування. Висловлюється й обґрунтовується припущення про те, що саме одночасна реалізація квазідвовимірності та сильних електронних кореляцій, що приводить до появи класу 2D-корельованих електронних систем, є необхідною умовою для виникнення високотемпературної надпровідності.

Приводиться великий огляд різних теормоделей, більша частина яких ґрунтується на моделі Хабарда, у якій основну роль грає сильне кулонівське відштовхування електронів на одному центрі [7], яке може привести к анізотропному d - спарюванню. Це - так звані нефермі-рідинні (НФР) моделі. Інший підхід демонструє інша група робіт, що базують на поданні про наявність сильної електрон-фононної взаємодії (ЕФВ) у ВТНП [1]. Однак НФР моделі не дають відповіді на питання, чому ВТНП мають настільки високі Т_с і чому Т_с залежить від кисневого індексу. Тоді як ЕФВ саме по собі навряд чи може забезпечити анізотропне d-спарювання, що передбачається переважаючим у купратах [1].

Наведено огляд теормоделей, що розглядають природу ПЩ-стану у ВТНП. Показано, що дотепер немає загальноприйнятої точки зору щодо природи цього явища, у якому спостерігаються властивості як нормальної, так і надпровідної фаз [3,6]. Однак поступово переважною стає думка, що виникнення ПЩ у купратних ВТНП обумовлено існуванням спарених ферміонів при Т < Т* найбільш імовірно у вигляді сильно зв'язаних бозонів (локальних пар) [8]. Розглянуто концепцію сильно зв'язаних бозонів у ВТНП і теоретичні основи ФП у ВТНП.

В другому розділі показано, що в резистивних вимірах псевдощілина проявляє себе як відхилення поздовжнього питомого опору с_xx (T) від лінійної залежності до менших значень при Т Т*, що приводить до виникнення надлишкової провідності у' (T) = [с_N (T) ?с (T)] / [с_N (T) с (T)]. Питання про те, чи можна повністю приписати появу надлишкової провідності у' (Т) у купратах флуктуаційному куперівському спарюванню або є які-небудь інші фізичні механізми, відповідальні за зменшення с_xx (T) в інтервалі температур T_c <T< T*, є одним із центральних у сучасній фізиці ВТНП. З'ясування цього питання: є одним з основних завдань дисертації.

Для того, щоб отримати необхідну інформацію нами, в рамках відповідних флуктуаційних теорій, були проаналізовані залежності у' (T), вперше виміряні на добре структурованих плівках YBa₂Cu₃O_{7-y (}YBCO) з різним змістом кисню, (розділ 4), на плівках YBa₂Cu₃O_{7-y з} зі штучно створюваними дефектами (розділ 5), а також на ВТНП-системах с празеодимом: плівках Y_1-xPr_xBa₂Cu₃O_7-y (YPrBCO) (розділ 7) и надгратках YBa₂Cu₃O_7-y Y_1-xPr_xBa₂Cu₃O_7-y (YBCO YPrBCO) (розділ 7). Був визначений и вивчений взаємозв'язок ФП и критичних токів в плівках YBa₂Cu₃O_7-y, виміряних на тих самих зразках (розділ 6). В рамках запропонованого нами підходу до аналізу псевдощілини в ВТНП також був проведений всебічний аналіз високотемпературної частини залежностей у' (T) плівок YBa₂Cu₃O_7-y и Y_1-xPr_xBa₂Cu₃O_{7-y (}розділ 8).

У підрозділі 2.1 обґрунтовується постановка завдання та вибір об'єктів дослідження. Розглядається стан питання з експериментальним дослідженням ФП і ПЩ у ВТНП до початку наших досліджень. Відзначається, що фактично був відсутній системний підхід до аналізу як ФП, так і псевдощілини у ВТНП.

У підрозділі 2.1.3 сформульовані основні вимоги до ВТНП зразків. Показано, що для одержання надійних і відтворених даних при проведенні експериментів із ВТНП необхідно проводити дослідження на високоякісних зразках, якими є епітаксіальні, с - орієнтовані, тонкі плівки YBCO.

У підрозділі 2.2 коротко розглядаються основні принципи технології виготовлення ВТНП плівок за допомогою імпульсного лазерного напилювання - метод PLD [9]. Відзначається, що фундаментальною властивістю методу PLD є те, що він у точності відтворює композиційну сполуку мішені у випаруваній субстанції

У підрозділі 2.3 розглянуті методи структурного аналізу плівкових ВТНП - систем, для якого використовувалися дані рентгенівських і раманівських спектрів. Дуже інформативними є результати вивчення раманівських спектрів систем PrBaCu і особливо надграток YBa₂Cu₃O_7-y PrBa₂Cu₃O_{7-y (}НГ) [9].

У підрозділі 2.4 розглядається вимірювальна апаратура й методика експерименту як при вимірі флуктуаційній провідності та ефекту Холу (підрозділ 2.4.1), так і при вимірі критичних струмів і МКС спектрів (підрозділ 2.4.2).

У третьому розділі наведені результати дослідження S-c-N контактів ВТНП ? нормальний метал, як на постійному струмі, так і у надвисокочастотних (НВЧ) полях. Як ВТНП-електрод використовувалися полікристалічні кераміки YBa₂Cu₃O_x, Bi₂Sr₂CaCu₂O_x і Tl₂Ba₂CaCu₂O_x. Відповідно до теорії МКС [10] провідність таких контактів визначається процесами андріївського відбиття на N-S границі (підрозділ 3.2).

У підрозділі 3.3 показано, що при дослідженні точкових S-c-N контактів з YBa₂Cu₃O_x при низьких температурах удалося спостерігати типову для класичного андріївського відбиття структуру на dV/dI (V) з максимумом при V= 0 і щілинними особливостями у вигляді двох симетричних мінімумів при V = /e. Використовуючи результати цих вимірів, була зроблена оцінка величини співвідношення 2 (0) /kT_c, що для YBCO виявилася рівною (5 ч 5,5). Згідно з нашими даними, це було одне з перших повідомлень, у якому називалася правильна величина 2 (0) /kT_c в YBCO.

При збільшенні температури структура із двома мінімумами розмивається й зникає при Т Т_с . Температурна залежність Д, яка випливає із цих експериментів, до Т/Т_с ? 0,9 слідує теорії БКШ.

Разом з низькотемпературним мінімумом при V 0 і другим мінімумом при V = Д₂/e, на dV/dI (V) контактів з керамікою YBCO спостерігалися і інші особливості. Наприклад, при низьких температурах має місце добре визначена структура періодичних піків диференціального опору R_d (V) = dV/dI (V) при напрузі V > /e . При Т = 4,2 К спостерігалися шість піків з максимумами при 23, 30, 33, 43, 49 и 55 мВ, що співпадає з даними роботи [10], а також з результатами, отриманими для монокристалів [11]. При зростанні температури піки стають менше і при Т 45 К повністю зникають. Положення знайдених максимумів на вісі V відповідають характеристичним фононним частотам в YBCO [10,11], що може вважатися як одна з ознак сильної електрон-фононної взаємодії в купратах (ЕФВ) (див. підрозділ 1.3.2). Також була виявлена нетипова для класичних надпровідників залежність R⁰_d (T) у контактах з YBCO, що показує, що у ВТНП температурна залежність провідності нижче Т_с, в основному, визначається квазічастинками з енергією E<Д.

У підрозділі 3.4 наведені результати дослідження ВТНП S-c-N контактів у НВЧ полях. Показано, що немонотонна температурна залежність НВЧ відгуків V₀ і, насамперед, V_P, який є обумовлений розпарюючою дією НВЧ сигнала, зберігається до температур Т *~ 230 К. Виходячи з концепції псевдощілини в купратах, можна затверджувати, що цей результат прямо вказує на реалізацію ПЩ стану у ВТНП при Т Т*. При дослідженні S-c-N контактів з керамікою Tl-2212 при низьких температурах спостерігалася залежність надлишкового струму I_exc від потужності НВЧ сигналу Р, яка осцилює за законом J₀ ² (Р). Ближче до Т_с спостерігалося збільшення (стимуляція) I_exc (Р) НВЧ випромінюванням. Таким чином, і при низьких температурах, і ближче до Т_с, надлишковий струм ВТНП S-c-N контактів виявляє поводження, типове для класичних надпровідників, що може розглядатися як ще один доказ впливу ЕФВ на процеси спарювання у ВТНП.

У четвертому розділі представлені результати досліджень ФП у різних ВТНП системах.

У підрозділі 4.1 розглянуті результати дослідження ФП у полікристалічних ВТНП Tl-2212. Істотним результатом цих вимірів, що принципово відрізняє ВТНП-системи від класичних надпровідників, є те, що при наближенні Т до Т_с ВТНП?система завжди трехмеризується.

У підрозділі 4.2 пропонується й обґрунтовується концепція нового підходу до аналізу флуктуаційної провідності у ВТНП. Основні складові цього підходу є: а) визначення T_c^mf по залежності у'^-2 (T) до його перетинання з віссю температур; б) екстраполяція експериментальних даних поблизу Т_с 3D рівнянням теорії АЛ, а не теорії Хикамі-Ларкина (ХЛ) [5] і, як наслідок, визначення о_с (0) формулою

о_с (0) = dе₀^1/2, (1)

де е = (T?T_c^mf) /T_c^mf, що дає вдвічі більші значення о_с (0) ніж теорія ХЛ, причому T_c^mf є саме тією температурою, що відокремлює область ФП від області критичних флуктуацій [5]; в) введення позначення [1, 203 (l/о_ab)] = в, у результаті чого параметр

ф_цвT= (рh) / (8kе₀₎ =Aе₀^?1 (2)

також стає функцією е₀ і може бути обчислений із ФП аналізу; г) визначення щільності носіїв заряду n₀ і довжини вільного пробігу l з вимірів ефекту Холу й, в остаточному підсумку, визначення часу фазової релаксації флуктуаційних пар ф_ц (100K). Аналіз ФП в усіх без винятку зразках, що досліджувалися, був проведений у рамках саме цього підходу.

У підрозділі 4.3 розглядаються результати дослідження флуктуаційної провідності в плівках YBCO з різним змістом кисню. На всіх зразках виявлений флуктуаційний внесок Макі-Томпсона у ФП і, як наслідок, чіткий розмірний кроссовер МТ-АЛ (2D-3D) типу при Т = Т₀ на залежностях у' (T) поблизу Т_с. Таким чином, показано, що механізми флуктуаційного спарювання нижче й вище Т₀ істотно розрізняються (підрозділ 4.3.2).

Вперше досліджена флуктуаційна провідність у дуже слабко допованих плівках YBCO (Т_с 55 К) і плівках YBCO з T_c 80 К. Вивчено особливості поводження ФП у таких ВТНП (підрозділи 4.3.3 і 4.3.4). Отримані результати систематизовані у Таблиці 1, де усі параметри, окрім о_с (0), визначаються при Т=100 К, як це прийнято в літературі.

Виявлено, що для всіх зразків співвідношення масштабних множників C*=C_3D/C_2D = (1,82 0,2).

Таблиця 1

Цей результат дозволяє говорити про те, що в області 2D флуктуацій ефективний об'єм зразка становить приблизно 1/2 від його геометричного об'єму. Це означає, що в цій області температур флуктуаційні пари є двовимірними й, також як і нормальні носії, розташовані в площинах CuO₂.

Також показано, що для всіх вивчених зразків ф_{ц (}100K) = (3,33 ± 0,03) ·10¹³с и ф_ц >> ф ? транспортного часу нормальних носіїв заряду. Таким чином, можна зробить висновок, що знайдені значення ф_{ц (}100K) и C*, незалежно від змісту кисню в зразках, є універсальними для YBCO оксидів, що складає основний експериментальний результат дослідження ФП в добре структурованих YBCO системах. Цей результат з великій імовірністю дозволяє говорити про те, що спінові флуктуації та інші типи взаємодії квазiчастинок у ВТНП, сильно впливаючи на механізм розсіювання нормальних носіїв заряду при зміні змісту кисню, фактично не впливають на механізм надпровідного спарювання, що характеризується саме величиною ф_ц. Велике значення ф_ц приводить до малих значень константи взаємодії флуктуаційних пар, л_cor. Це означає, що взаємодія флуктуаційних пар з нормальними носіями заряду, що властиво й визначає процеси розпарювання, досить слабке. Таким чином, при досить високих температурах можливість флуктуаційного спарювання у ВТНП досить імовірна, що може пояснювати спостереження спарених ферміонів у ВТНП при температурах, що помітно перевищують T_c [6,8].

Ще один результат полягає в тому, що співвідношення між довжинами когерентності досліджених плівок виявилося рівним оберненому співвідношенню їх критичних температур, тобто о_с (0) ~ 1/Т_с. При цьому залежність довжини когерентності від Т_с у системах YBCO так само, як і в класичних надпровідниках, визначається рівнянням

о_с ~ hх_F/ [рД (0)] ~ 1/T_{c (}3)

Очевидно, що в цьому випадку х_F має бути константою, що й знайдено нами при розрахунку параметрів (Табл.1). Якщо брати до уваги, що 2Д (0) /k_BT_c 5 у YBCO оксидах і вважати, що о₀ = о_с (0), рівняння (3) можна переписати як

о_с (0) = G/T_c, (4)

де G =2Khх_F/ [5рk_B] і K 0,12 є коефіцієнт пропорційності. Залежність о_с (0) як функція T_c, розрахована по рівнянню (4) з G=1,46·10^?6?K, яке було обчислено для зразка F1. Точки ? експериментальні значення о_с (0) для всіх вивчених зразків, разом зі зразком М-23 (Т_с=90 К) із спеціально впроваджуваними дефектами [13]. Необхідно підкреслити, що для 80-кельвинових зразків це саме ті значення о_с (0), яки визначаються другім кросовером при е = е_{0 (}див. підрозділ 4.3.4). Спостерігається дуже гарна відповідність експериментальних і розрахованих даних, що, однозначно, указує на те, що відповідні значення е₀, по яких розраховувалися значення о_с (0) всіх плівок, були обмірювані правильно. Оскільки значення ф_ц (100K), також визначаються температурою е₀ МТ-АЛ кросовера, отриманий результат, на наш погляд, є ще одним доказом того, що значення ф_{ц (}100K) також визначені вірно й безсумнівно вказує на те, що механізм спарювання високотемпературної надпровідності в значній мірі підкоряється загальної теорії надпровідності. Наведена також залежність ф_ц (100K) в від Т_с (кружки) для тих же зразків, нормована на ф_ц (100K) в = 5,9 · 10^?13 с (зразок F6) для того, щоб сполучити шкали. Видно, що отримані з нашого аналізу значення ф_ц (100K) в лінійно збільшуються з ростом Т_с, що, швидше за все, також є внутрішньою властивістю YBCO систем.

У підрозділі 4.4 представлені результати вимірів температурної залежності коефіцієнта Холу R_H (T), аналіз яких дозволив визначити щільність носіїв заряду n_f і довжину вільного пробігу l у досліджуваних плівках і, в остаточному підсумку, обчислити значення часу фазової релаксації флуктуаційних пар ф_ц (100K), як це було відзначено вище, за вимірюваним значенням параметра ф_ц (100К) в. Із цих вимірів, зокрема, встановлено, що величина холовської рухливості м_H (100 К) і ферміївської швидкості х_F у добре структурованих плівках YBCO практично не міняється при зменшенні змісту кисню (Табл.1). Отриманий результат може розглядатися як додатковий аргумент на користь правильності підходу, що розвивається в роботі, до аналізу ФП, оскільки м_H= R_H/ (сC_3D), де всі параметри, виміряються незалежним чином. Таким чином, у ВТНП, принаймні в системах YBCO, відношення R_H зразків з різними Т_с повинне рівнятися відношенню добутків (сC_3D), що й підтверджується нашими результатами

У п'ятому розділі представлені результати досліджень ФП у плівках YBCO зі штучно створюваними дефектами. Різного роду структурні дефекти у ВТНП плівках і монокристалах можуть істотно впливати на процеси розпарювання й, як наслідок, на поводження ПЩ у ВТНП.

Тому дослідження ФП у плівках YBCO із систематично впровадженими дефектами становить великий інтерес і може дозволити прояснити ситуацію. Дефекти у ВТНП плівках генеруються підложкой [13]. Для з'ясування деталей YBCO плівки напилялися методом PLD на спеціально приготовлені підложки SrTiO₃ (001), які вирізалися й полірувалися з відхиленням на кут =10° від кристалографічної вісі (001) у напрямку [010] (підрозділ 5.1). При цьому виникають множинні дефекти "росту" у зразках, які перетинають всю товщину зразка й лініарізуються уздовж однієї із сторін підложки [13]. Така одномірна природа виникаючих у цьому випадку дефектів веде до винятково сильної анізотропії властивостей плівок.

У наших експериментах була виявлена сильна анізотропія опору та ФП залежно від того, чи проводяться виміри уздовж (напрямок L) (підрозділ 5.3) або поперек (напрямок Т) (підрозділ 5.4) дефектів. Виявлено, що температурна залежність ФП, обмірювана в напрямку L виявилася різною, залежно від товщини плівок. Встановлено, що чим товщэ є зразок, тим сильніше вплив дефектів на флуктуаційне спарювання. Відповідно, у більш тонких плівках дефекти сильніше впливають на розсіювання нормальних носіїв заряду, збільшуючи відношення с_T/ с_L.

Було показано, що ФП, обмірювана в напрямку Т, сильно подавлена. Відповідно, вище температури кроcовера Т₀ інтенсивність розсіювання флуктуаційних пар в три рази більше, ніж у напрямку L. Як результат посилення механізму розриву пар в напрямку Т, температурна область ПЩ в обох зразках помітно скорочується: Т*_L Т*_Т ? (20 ч 45) К, підтверджуючи припущення про те, що фізика утворення ПЩ у ВТНП у значній мірі визначається наявністю спарених ферміонів у цій області температур. У той же час, в області температур поблизу Т_с, де реалізується 3D об'ємна ФП, механізм флуктуаційного спарювання той самий для всіх вивчених зразків, і ФП у цій області температур завжди визначається 3D внеском теорії АЛ. Як і раніше, співвідношення С* = C_3D/ С_2D ? (1,82 ± 0,2), як результат шаруватої, квазідвувимірної електронної структури купратів.

Результати, отримані в цьому розділі були використані при аналізі взаємозв'язку між ФП і щільністю критичних струмів у плівках YBCO (розділ 6), а також при дослідженні плівок YPrBCO (розділ 7).

У шостому розділі проведені дослідження взаємозв'язку флуктуаційної провідності із критичними струмами в плівках YBCO, що містять різну кількість дефектів. Основна мета цих досліджень - з'ясувати можливий взаємозв'язок псевдощілини й динаміки квазічастинок у ВТНП нижче Т_с.

У підрозділі 6.1 показано, що струмонесуча здатність або критична щільність струму j_c у ВТНП у значній мірі, визначається наявністю в зразку різних структурних дефектів, що є ефективними центрами пінінга, що обумовлено винятково малою довжиною когерентності о (0) у ВТНП. Вимірювана в експерименті температурна залежність щільності критичного струму ВТНП може бути представлена у вигляді j_c (T) =j_c (0) (1 - T/T_c) ^s [14]. Тут j_c (0) ? максимальне значення щільності критичного струму, одержуване екстраполяцією експериментальних даних до Т=0, а показник ступеня s визначається типом безладдя в зразку, відповідальним за пінінг одиночних вихрів Абрикосова на структурних дефектах.

У полікристалічних ВТНП величина j_c (T) обмежена наявністю в таких зразках міжгранульних джозефсоновських контактів різного типу, які й будуть визначати нахил залежності j_c (T). Для контактів типу надпровідник-ізолятор-надпровідник (SIS) s = 1 і s = 2 для контактів надпровідник-нормальний метал-надпровідник (SNS). Для складного контакту типу надпровідник - нормальний метал - ізолятор - надпровідник (SNIS) була отримана залежність j_m (T) j_c (0) · · (1-T/T_c) ^3/2, аналогічна температурної залежності струму розпарювання j₀ [14].

Однак, незважаючи на значне число робіт, присвячених дослідженню j_c у ВТСП, питання про залежність j_c (Т) у с-орієнтованих епітаксіальних плівках YBCO, одержуваних лазерним напилюванням [9], у яких дефекти формуються досить специфічним образом [13], довгий час залишалося відкритим. Ситуація помітно прояснилася після появи моделі критичних струмів у ВТНП із малокутовими границями разорієнтації кристалічних блоків (МГРБ) [14].

У рамках теорії МГРБ вперше проведений порівняльний аналіз результатів, отриманих при вимірі флуктуаційної провідності й критичних струмів на плівках YBa₂Cu₃O_7-y, що містять різну кількість дефектів. Виявлено й установлено взаємозв'язок між величиною й температурною залежністю ФП і величинами й температурними залежностями критичного струму й питомого опору зразків. З вимірів ФП випливає, що зміна цих величин і залежностей прямо пов'язана зі зміною числа дефектів "росту", а, отже, і центрів пінінга в досліджуваних плівка. Таким чином, аналіз ФП є відносно простим і досить ефективним методом одержання достовірної інформації про наявність дефектів і їхньому впливі на властивості ВТСП плівок, особливо в тому випадку, коли проведення структурного аналізу, за якимись причинами, не представляється можливим.

Було показано, що в плівках, що практично не містять дефекти, залежність j_c (T) повністю відповідає моделі МГРБ, демонструючи нахил s ? 3/2 удалині від Т_с і s ? 2 поблизу Тс. По температурі зміни нахилу t_c визначений кут взаємної разорієнтації блоків ? _с (t_c) 3,7?, що відповідає відстаням між крайовими дислокаціями d (_c) ? 66 Е >> _ab (0) [14], і коефіцієнт прозорості границі разорієнтації Г₁ 6 ·10³. Як i було очікувано, кут разорієнтації у даному випадку є малим, а коефіцієнт прозорості, навпаки, досить великий.

Детально вивчено поводження залежностей j_c (T) в YBCO плівках, що містять дефекти. Встановлено, що збільшення нахилу залежності j_c (T) і різке зростання щільності критичного струму, спостережуване в таких плівках, не вдається пояснити в рамках моделі МГРБ. Показано, що в цьому випадку виявлені закономірності поводження ВТНП плівок пояснюються більшим, але різним числом дефектів у зразках. Встановлено, що в міру збільшення числа дефектів у плівці, величина й нахил залежності j_c (T) швидко зростають, і максимальне значення j_с (0) = 1,97 · 10⁷ А/см² с нахилом s 1,78 виявлено у зразка W154, у якого вплив дефектів виражено у найбільший мірі. На підставі отриманих даних ми вважаємо, що фізика процесів, визначаючих величину й температурну залежність j_c в таких зразках зовсім інша, ніж в добре структурованих плівках и, тем паче, в полікристалах, і, як показує аналіз ФП, структурою дефектів "росту", яки формуються в с - орієнтованих епітаксіальних плівках ВТНП.

Таблиця 2

У сьомому розділі досліджені флуктуаційна провідність і транспортні властивості систем Y_1-хPr_xBa₂Cu₃O_7-y з Pr. До таких систем належать плівки Y_1-хPr_xBa₂Cu₃O_{7-y (}YPrBCO) і надгратки (НГ) (YBa₂Cu₃O_7-y) _M (PrBa₂Cu₃O_7-y) _N (YBCOPrBCO).

У підрозділі 7.2 розглянуті особливості електронної й зонної структури ВТНП-систем з Pr у рамках моделі Ференбахера - Райса (FR - модель) [15].

У підрозділах 7.3-7.5 детально досліджені резистивні властивості, ФП і особливості ефекту Холу в плівках Y_1-хPr_xBa₂Cu₃O_7-y з х ~ 0,1ч0,14 і надгратках YBCO?YPrBCO. На НГ також проведені дослідження магнетоопору (МО). Показано, що отримані при вимірі МО значення ф_ц (100 К) відповідають аналогічним значенням, що випливають з вимірів флуктуаційної провідності в рамках запропонованого нами нового підходу до аналізу ФП у ВТНП. Отримані в результаті цих вимірів значення різних параметрів систем YPrBCO у порівнянні з аналогічними параметрами ряду плівок YBCO наведені в Таблиці 2.

Вимірювані на симетричній (7Y?7Pr) НГ температурна залежність ФП і величина ф_ц (100К), фактично, такі ж, як і в ОД плівках YBCO, що відповідає висновкам теорії FR [15] про те, що в НГ шари PrBCO не вносять дефектів у шари YBCO.

На противагу цим результатам температурна залежність ФП у плівках YPrBCO виявилося такий же, як в YBCO "плівках з дефектами". У рамках запропонованого нами підходу щодо аналізу ФП у ВТНП, це свідчить про наявність дефектів у площинах CuO₂, які можуть виникати в результаті впровадження Pr і переходу частини дірок із площин CuO₂ у зону FR. Встановлено, що, також як і в системах YBCO, у всіх вивчених системах YPrBCO, незалежно від концентрації Pr, флуктуаційна провідність поблизу Т_с завжди трехмеризується й описується 3D рівнянням теорії АЛ. Однак для YPrBCO систем виявлено помітне збільшення довжини когерентності в порівнянні з YBCO (Табл.2).

Встановлено, що в плівках YPrBCO область лінійного поводження с_xx (T) набагато довше, а область ПЩ набагато коротше, ніж у плівках YBCO з аналогічною Т_с, що відбувається внаслідок сильного зменшення Т*. Так у плівки YPrBCO (Т_с = 78 К) Т* ~ 170 К, тоді як у плівки YBCO із Т_с ~ 80 К, Т* ~ 218 К (Табл.2). Цей результат відповідає висновкам теорії FR [15] про те, що в YPrBCO Pr у стані Pr^IV не тільки локалізує носії заряду, але й ефективно руйнує пари, що може служити однієї із причин зменшення Т*. У той же час, у НГ Т* має такого ж значення, як і в плівках YBCO. Це означає, що, на відміну від плівок YPrBCO, рівень Pr^IV, що реалізується в PrBCO, не приводить до додаткового розпарювання в системах YBCO?PrBCO.

На плівці YPrBCO нами виявлена наявність слабкого поперечного сигналу с_хy (T) ~ V_xy (T) /I_xx, на якому спостерігається пік при T_c^on, що відповідає початку переходу в надпровідний стан. Поява цього піка знаходить пояснення в рамках моделі RRN (random resistor network) [16], що, однак, не пояснює виявленої напівпровідникової температурної залежності с_хy (T). Показано, що така незвичайна залежність с_хy (T) обумовлена специфікою розсіювання носіїв заряду в плівках YPrBCO, що у значній мірі визначається процесами локалізації носіїв заряду, розглянутих FR моделлю [15].

У восьмому розділі наведені результати дослідження псевдощілини в системах YBaCuO та YPrBaCuO резистивним методом з урахуванням переходу від БЕК до БКШ. Вивчення псевдощілини у ВТНП залишається однієї з найцікавіших і актуальних проблем сучасної фізики надпровідності, оскільки, як ми думаємо, саме в інтервалі температур Т_с < T < T* і відбувається зародження надпровідного стану в купратах

У підрозділі 8.1 розглянута надлишкова провідність у' (T) у ВТНП у всьому інтервалі температур Т_с < T < T*. Показано, що в інтервалі температур від Т_с до Т_с0 110 К, позначеному lnе_с0 на рисунку, залежність у' (T) підкоряється теорії надпровідних флуктуацій Хикамі-Ларкина [5]. Це означає, що в цьому інтервалі температур у ВТНП повинні існувати надпровідні флуктуаційні куперівські пари, що підкоряються теорії БКШ. Передбачається [6,8], що спарені ферміони будуть існувати й вище Т_с0, а, швидше за все, і у всієї ПЩ області температур, визначаючи зменшення с_xx (T) та інші особливості, спостережувані в експерименті при Т < Т* [3].

Відповідно до концепції сильно зв'язаних бозонів у ВТНП (див. розділ 1, підрозділ 1.5), ми вважаємо, що такими парами у ВТНП при T>T_c0 можуть бути локальні, тобто не взаємодіючі між собою, сильно зв'язані бозони, що підкоряються теорії БЕК [6,8]. Таким чином, у ВТНП повинен відбуватися перехід по температурі від БЕК до БКШ, теоретично обґрунтований в [8] для систем із проміжною щільністю носіїв заряду. Особливості такого переходу у ВТНП визначаються надзвичайно малою довжиною когерентності о (Т) у купратах [2-4,6]. Для з'ясування цих особливостей нами були проведені дослідження величини, а також температурної й концентраційної залежності псевдощілини Д*.

У підрозділі 8.3 розглянуті різні підходи до аналізу ПЩ у ВТНП. У підрозділі 8.3.1 з'ясовується роль параметрів ФПаналізу при обчисленні ПЩ у системах YBCO. Такими параметрами є температура T_c^mf, яка визначає приведену температуру е, а також значення довжини когерентності уздовж с - вісі о_с (0).

У підрозділі 8.3.2 проводиться аналіз надлишкової провідності в плівках YBCO без врахування сильно зв'язаних бозонів. Цей підхід базується на тім експериментальному факті, що в сполуках YBCO величина у'¹ (T), зворотна надлишкової провідності, у деякому інтервалі температур вище Т_с0 залежить від е як експонента [17], що підтверджується нашими вимірами. У логарифмічних координатах це буде пряма лінія.

Залежності lnу'¹ від е для зразка F1 наведена, відповідно. Чітко видно, що в інтервалі температур Т_с01 ч Т_{с02 (}або lnе_с01 ч lnе_с02), рівному (106 ч 159) К (Табл.3), крива lnу'¹ (е) добре апроксимується лінійною залежністю ln у'¹ = ln у'₀¹ + бе (пунктир). Аналогічні результати отримані й для зразків F3, F4 і F6, а також для плівки YPrBCO (зразок L100) (Табл.3).

Очевидно, що в цьому випадку надлишкова провідність може бути представлена у вигляді: у' (е) =у'₀ ехр (е / е_с0*), де вводиться параметр е_с0*=1/б [17].

Згідно [17]

у'₀ (е) =е²/ (16h_с (0) vе_с0*) (5)

і у' (е) може бути записана в наступному виді:

у' (е) =A₃е²/ [16h_с (0) v2е_с0*sinh (2е/е_c0*)], (6)

де A_{3 -} чисельний коефіцієнт, що має той же зміст, що й С-фактор у теорії ФП. Крива, обумовлена Рів. (6), з параметрами е_c0*= 0,233, _с (0) = 1,65 Е, T_c^mf = 88,46 K, A₃ = 1,23 (для F1). Коефіцієнт А₃ підбирається таким чином, щоб сполучити розрахункові криві з експериментальними даними в області експонентного поводження у'¹ (е). Перевагою даного підходу є те, що у' (е) тактично залежить тільки лише від T_c^mf і _с (0), незалежно отриманих з вимірів ФП, і параметра е_c0*, обумовленого нахилом б лінійної залежності lnу'¹ (е). Однак, незважаючи на те, що вдається одержати ряд цікавих результатів, цей підхід, також, як і дослідження ФП, не дає відповіді на основне питання про величину й температурну залежність Д*, оскільки вона не входить в Рів. (4). Крім того, обумовлена Рів. (4) крива (3) фактично описує лише область експонентного поводження у'¹ (е), а вище Т_с02 і нижче Т_с01 криві (3) для всіх зразків проходять вище експериментальної залежності у' (е).

У підрозділі 8.3.3 проводиться аналіз надлишкової провідності в плівках YBCO без врахування флуктуаційних внесків, запропонований у роботі [18]. В останній вивчається залежність у' (1/Т) у плівках YBCO яка в деякому інтервалі температур вище Т_с є лінійною. Цей результат дозволяє визначити величину Д*, що задає нахил теоретичної залежності lnу' (1/Т). Однак у рамках даного підходу Д* є константою. Крім того, обумовлена отриманим в [18] рівнянням крива описує тільки лише лінійну частину залежності ln (у') (1/Т) і не відповідає експерименту ні в області високих температур, ні в області слабких флуктуацій.

У підрозділі 8.3.4 розглядається запропонований нами аналіз надлишкової провідності й псевдощілини в плівках YBCO з урахуванням переходу від БЕК до БКШ. Оскільки ми вважаємо, що надлишкова провідність виникає в результаті утворення сильно зв'язаних бозонів при Т ? Т*, то очевидно, що для того, щоб правильно описати експеримент, необхідно врахувати динаміку процесу народження й розриву пар вище Т_с. В остаточному підсумку рівняння для у' (Т) приймає вид:

у' (е) = А₄ (1 - Т/Т*) (exp (-Д*/Т)) е²/ [16h_с (0) v2е_с0* sinh (2е/е_c0*], (7)

де А₄ - чисельний коефіцієнт. Множник (1 Т/Т*) визначає число сильно зв'язаних бозонів при Т ? Т*, а exp (Д*/Тс) визначає число зруйнованих пар. Розв'язав Рїв. (7) відносно Д*, одержимо рівняння для температурної залежності псевдощілини:

Д* (Т_с) = T ln{ [А₄ (1 - Т/Т*) / у' (T)] [е²/ [16h_с (0) v2е_с0* sinh (2е/е_c0*] }. (8)

Тут у' (T) значення надлишкової провідності, вимірювані в експерименті, Т* = 203 К (Табл.1), а інші параметри такі ж, як і в Рів. (6). Значення Д* (Т_с) вибираються, виходячи з тих міркувань, що в системах YBCO повинне виконуватися співвідношення 2Д* (Т_с) /kТ_с 5 [6,16]. Відповідно, коефіцієнт А₄ підбирається таким чином, щоб сполучити розрахункову криву у' (T) з експериментом в області 3D флуктуацій поблизу Т_с. Як виявилося, у цьому випадку запропоноване нами Рів. (7) добре описує експериментальні криві всіх зразків у всьому інтервалі температур від Т* до Т_с,.